Элементы кинетической теории газов. (Лекция 2) презентация

Основные положения молекулярно-кинетической теории, основные характеристики
1. Все материальные тела представляют собой огромную совокупность частиц (атомов и молекул).
2. Частицы (атомы и молекулы) взаимодействуют друг с другом.
3. Частицы находятся в непрерывном и беспорядочном тепловом движении.
Молекула – это наименьшая частица вещества, сохраняющая все его химические свойства.
Размеры молекул. Если представить молекулу в виде сферы, то ее радиус имеет порядок величины 10-10 м = 1 Å. Молекулы состоят из атомов. Частицы, образующие атомы – электроны и ядра. Электрон имеет радиус порядка 10-13 м, а ядра имеют радиусы примерно 10-15 м.
В качестве единичной атомной массы принимается 1/12 массы атома ядра изотопа углерода С-12:
Относительная молекулярная масса есть отношение массы молекулы к единичной атомной массе:

Количество вещества. Количество вещества характеризуется числом его структурных элементов. В СИ оно выражается в молях. Моль является основной единицей измерения в СИ, так же как метр и секунда.
Моль равен количеству вещества рассматриваемой системы, которое содержит столько же структурных элементов, сколько атомов содержится в 0,012 кг изотопа углерода С-12. Таким образом, моль любого вещества содержит одинаковое число структурных элементов. Это число называется числом Авогадро:
Молярная масса – масса одного моля молекул вещества:
Её определяют через относительную массу молекулы:
Число молей молекул ν связано с числом молекул N некоторого вещества формулой:

Агрегатные состояния вещества
Наличие разных агрегатных состояний вещества объясняется различием во взаимодействии молекул. На больших расстояниях преобладает действие сил притяжения, на малых – сил отталкивания электромагнитной природы. Чем больше кинетическая энергия частиц, тем сильнее тенденция к разъединению, отталкиванию; чем больше потенциальная энергия взаимодействия – тем больше тенденция к соединению.
Если суммарная кинетическая энергия частиц много больше суммарной потенциальной энергии их взаимного притяжения, то вещество находится в газообразном состоянии; если много меньше – в твердом. Жидкое состояние образуется при примерном равенстве этих энергий.

Модель идеального газа
1. Это газ, состоящий из точечных материальных частиц, упруго сталкивающихся между собой, силами взаимодействия между которыми можно пренебречь.
Молекулы идеального газа обладают только кинетической энергией, поскольку потенциальной энергией взаимодействия молекул пренебрегаем.
Тот факт, что частицы точечные, позволяет считать, что газ занимает весь предоставленный ему объём.
Это весьма противоречивая микроскопическая модель!
2. Частицы идеального газа – это твердые сферы
(с собственным объемом), сталкивающиеся между собой по законам абсолютно упругого удара (модель твердых сферических молекул).

Основное уравнение молекулярно-кинетической теории идеального газа. Давление газа
Основное уравнение молекулярно-кинетической теории идеального газа связывает важный макроскопический параметр (давление) с микроскопическими характеристиками, относящимися к его структурным элементам – молекулам. При движении молекул и их соударениях со стенками сосуда и друг с другом важным макроскопическим параметром является давление газа, которое связано с изменением импульса молекул.
Пусть в единице объема находится n молекул, из них половина движется вдоль оси Х, а другая – в противоположном направлении. За время Δt в слой Δx (Δx – расстояние, на котором проявляется действие молекул на стенку) слева направо входит молекул.
Каждая из них обладает импульсом , следовательно, общий импульс, вносимый ими в слой, равен

За это же время слой покидает, двигаясь, справа налево, такое же число молекул с таким же общим импульсом, но противоположного знака. Общее изменение импульса равно:
Импульс силы, действующей на стенку площадью S, равен изменению импульса частиц:
Давление на стенку определяется формулой:
Двигаясь беспорядочно в пространстве, молекулы имеют составляющие скоростей и вдоль других осей. Полная скорость молекулы может быть выражена через её составляющие по трём независимым направлениям:
Поскольку в движении участвует множество молекул, то необходимо использовать средние квадраты скоростей:
Так как движение беспорядочное, то все три компоненты скоростей равноправны:

Окончательно получаем:
Полученное уравнение связывает макроскопический параметр – давление – и микроскопические параметры – массу и средний квадрат скорости молекул, его называют основным уравнением молекулярно-кинетической теории идеальных газов.
Часто это уравнение используют в другом виде:
– средняя кинетическая энергия поступательного движения молекул. Таким образом, давление идеального газа определяется средней кинетической энергией поступательного движения молекул и является статистической величиной:
Давление газа пропорционально средней кинетической энергии поступательного движения его молекул (Д. Бернулли, 1738 г.)

Для идеального газа внутренняя энергия определяется только кинетической энергией его молекул. Средняя кинетическая энергия поступательного движения молекул идеального газа прямо пропорциональна его температуре:
Коэффициент пропорциональности для одноатомных газов (три степени свободы поступательного движения молекул) равен 3/2 k:
Отсюда следует, что температура (как макроскопический параметр состояния) с точки зрения молекулярно-кинетической теории также является статистическим параметром (как и давление газа).

Обоснование уравнения Клапейрона-Менделеева
Уравнение состояния идеального газа или уравнение Клапейрона–Менделеева является опытным обобщением законов идеального газа, экспериментально открытых до создания молекулярно-кинетической теории. Однако, из основного уравнения МКТ можно получить и уравнение состояния идеального газа. Для этого подставим вместо средней кинетической энергии поступательного движения молекул в основное уравнение МКТ значение Ē и получим уравнение, в которое уже не входят микропараметры газа:
Далее:
тогда получаем уравнение Менделеева:
Уравнение состояния идеального газа удобно использовать в записи, предложенной Клапейроном, если количество вещества не изменяется:

Средняя кинетическая энергия частицы. Распределение тепловой энергии по степеням свободы
Среднюю кинетическую энергию движения молекул идеального газа можно определить по формуле:
Число степеней свободы i определяется числом независимых переменных, однозначно определяющих положение и движение частицы в пространстве. На каждую степень свободы статистической системы приходится одна и та же энергия, равная
В этом состоит суть теоремы о равнораспределении тепловой энергии по степеням свободы. Для сложных молекул, состоящих из нескольких атомов, число степеней свободы увеличивается за счёт вращательных и колебательных мод. Если пренебречь изменением потенциальной энергии взаимодействия частиц, то молекулы можно рассматривать как «жёсткие». Для жестких двухатомных молекул число степеней свободы i равно 5 , из них 3 – поступательные (три независимые координаты х,y,z, описывающие положение частицы в пространстве) и 2 вращательные (две независимых оси вращения). Для жёстких трёхатомных и многоатомных молекул число степеней свободы равно 6, из них 3 поступательных и 3 вращательных. Для жёстких одноатомных молекул число степеней свободы равно 3, и все они поступательные.

Энергия – величина аддитивная. Поэтому среднюю кинетическую энергию одного моля молекул можно определить, усреднив энергии всех частиц одного моля:
Внутренняя энергия идеального газа
Под внутренней энергией системы понимают суммарную энергию всех её структурных элементов. Внутренняя энергия идеального газа складывается только из кинетических энергий молекул, так как потенциальной энергией их взаимодействия можно пренебречь.
Внутренняя энергия идеального газа U для любого количества молей ν может быть определена через среднюю кинетическую энергию. Так как средняя кинетическая энергия идеального газа зависит только от температуры и числа степеней свободы молекул, то и внутренняя энергия идеального газа также зависит от температуры и числа степеней свободы. Изменение внутренней энергии идеального газа определяется только изменением температуры и не зависит ни от давления, ни от объёма:

Статистическое описание свойств идеального газа.
Основные понятия теории вероятностей
Случайным событием называют такое событие, которое при некоторых условиях может произойти или не произойти.
Относительной частотой реализации случайного события называют отношение числа n появления данного события к общему числу N проведённых испытаний, в каждом из которых могло проявиться или не проявиться данное событие.
Если число испытаний невелико, то относительные частоты появления события в каждой серии могут существенно отличаться одна от другой.
Если же число опытов в сериях велико, то относительные частоты отличаются мало. Опыт показывает, что можно говорить о существовании такой величины w , называемой вероятностью случайного события, что относительные частоты данного события при большом числе испытаний мало отличаются от этого числа w.

Пример. Пусть в некотором сосуде находится газ. При различных актах наблюдения молекула оказывается в различных точках сосуда. В этом случае всё пространство делят на небольшие объёмы ΔVi (i = 1,2,3,..), число таких объёмов стремится к бесконечности. Пусть число актов наблюдений N. При каждом акте наблюдения молекула будет обнаруженной в одном из объёмов ΔVi. Пусть при N актах наблюдений (N→∞) молекула обнаружена Ni раз в объёме ΔVi . Тогда вероятность обнаружения молекулы в объёме ΔVi равна
Внутри сосуда эта вероятность даже при равных объёмах различна (не постоянна), она зависит от объёма ΔVi . Поэтому для определения вероятности нахождения молекулы в объёме ΔVi используют понятие плотности вероятности, определяя её как предел отношения вероятности нахождения частицы в объёме ΔVi к величине этого объёма, при стремлении последнего к нулю:

Таким образом, плотность вероятности – это вероятность нахождения молекулы в бесконечно малом объёме вблизи некоторой точки, отнесённая к величине этого объёма, т. е. она определяется так же, как и другие «плотности». Для одномерного случая:
Вблизи разных координат плотность вероятности может быть различной. Если изобразить графически распределение плотностей вероятностей, то кривая зависимости будет называться кривой распределения плотностей вероятностей или дифференциальным законом распределения.
Если произвести N наблюдений, то в бесконечно малом объёме dV в окрестностях точки (x, y, z) молекула будет обнаружена в dN случаях:
Для одномерного случая
Поскольку число молекул очень велико, то величина
имеет смысл вероятности нахождения молекулы вблизи точки с координатой x в интервале dx.

На рисунке изображено дифференциальное распределение случайной одномерной величины Х, при этом вероятность частицы быть обнаруженной в интервале Δx вблизи некоторого значения x численно равна площади заштрихованной криволинейной трапеции. Знание плотности вероятности позволяет найти вероятность для любой области.
Для непрерывной случайной величины x, которая может принимать любые значения в интервале от (0, a) , среднее значение можно определить по формуле:

Подобные усреднения можно проводить как по ансамблю частиц, так и по времени. Возьмём очень большое число Na совершенно одинаковых сосудов с одинаковым числом молекул N в каждом из них. Совокупность таких статистических систем называется статистическим ансамблем (Дж. У. Гиббс, конец XIX века). Вычисление среднего по ансамблю значения некоторой случайной величины x, связанной со свойствами молекул, производится по формуле:
где Na – число систем в ансамбле, xi – значение случайной величины, характеризующей молекулу в i-ой системе ансамбля. При большом Na , как это можно показать, среднее по ансамблю равно математическому ожиданию случайной величины х. Вычислить среднее по времени значение случайной величины х в одной из систем ансамбля возможно, проследив за ней в течение очень большого промежутка времени:

Закон распределения по скоростям молекул газа, находящегося в термодинамическом равновесии (распределение Максвелла)
Распределение по компонентам скоростей φ(vi)
Закон распределения по скоростям молекул газа, находящегося в термодинамическом равновесии, был найден Дж. К. Максвеллом в 1859 г. на основе представлений теории вероятностей.

2. Распределение по модулю скорости V

4. Распределение по кинетическим энергиям молекул
Имеется в виду функция распределения по кинетическим энергиям поступательного движения молекул. Обозначив эту функцию через Ф(ε), где ε = mv2 /2, воспользуемся равенством
Здесь энергии ε соответствует скорость v, а интервалу dε – интервал dv.

Распределение Больцмана

Статистический смысл энтропии
Ключевыми понятиями в статистической теории макроскопических систем являются понятия микроскопического и макроскопического состояния (или термодинамического состояния) системы.
Микроскопическое состояние системы задается положением N молекул в пространстве (их радиус-векторами) и векторами скоростей.
Очевидно, что микроскопическое состояние хаотически изменяется со временем даже в случае термодинамически равновесных систем.
При этом одному и тому же макроскопическому состоянию соответствует очень большое число различных микроскопических состояний, в которых может оказаться система.
Например, если задана внутренняя энергия системы U, то ей соответствует огромное число микроскопических состояний с различными наборами координат и скоростей молекул.

Назовем статистическим весом макроскопического состояния системы Ω число различных микроскопических состояний, которые соответствуют (доступны) данному макроскопическому состоянию.
Предположим, что два макроскопических состояния системы 1 и 2 имеют статистические веса Ω(1) и Ω(2). Тогда макроскопическое состояние, у которого статистический вес больше, является более хаотическим или менее упорядоченным. Таким образом, статистический вес может служить количественной мерой хаотичности макроскопического состояния.
Представим себе изолированную систему, состоящую из двух частей (подсистем). Подсистемы разделены жесткой теплопроводящей перегородкой, через которую они могут обмениваться энергией. Через достаточно большое время заданная внутренняя энергия U перераспределится между подсистемами так, что установится тепловое равновесие, характеризуемое статистическим весом Ω(U1,U2).

Можно показать, что с точки зрения статистической механики равновесное состояние макроскопической системы при фиксированных внешних условиях (в данном случае задана полная энергия системы U) – это наиболее вероятное состояние, или состояние с максимально возможным статистическим весом.
Другие возможные (неравновесные) состояния имеют существенно меньший статистический вес, вероятность их появления очень мала.
Таким образом, при заданных внешних условиях состояние термодинамического равновесия является наиболее неупорядоченным, наиболее хаотичным из всех возможных состояний.
Впервые этот вывод сделал австрийский физик Л.Больцман.
Он предположил также, что статистический вес макросостояния системы должен быть как-то связан с энтропией системы в этом состоянии, так как согласно второму началу термодинамики энтропия изолированной системы в равновесном состоянии максимальна.

Статистический вес не может быть просто пропорционален энтропии, так как энтропия – величина аддитивная, и энтропия полной системы S=S1+S2, а для статистического веса мы имеем Ω=Ω1•Ω2.
Это означает, что нужно взять логарифм статистического весу в силу известных математических свойств логарифма и постараться уравнять размерности термодинамической и статистической энтропии.
Л. Больцман предложил определить статистическую энтропию произвольного макроскопического состояния изолированной системы следующим образом:
S=klogΩ,
где k – постоянная Больцмана [Дж/К]. Данное соотношение между энтропией и статистическим весом (вероятностью) макроскопического состояния является фундаментальным соотношением статистической физики и называется формулой Больцмана.
Вышеизложенное отнюдь не является выводом формулы Больцмана!
Вывести формулу Больцмана вообще нельзя, в статистической физике она является определением статистической энтропии.